Le détecteur de rayonnements γ EXOGAM

Les deux expériences réalisées durant cette thèse présentent de nombreuses similitudes qui feront l’objet de ce chapitre. Les spécificités seront quant à elles décrites dans les chapitre 3 et 4. Ces ex- périences ont été réalisées au GANIL auprès des spectromètres VAMOS et EXOGAM en utilisant une réaction entre ions lourds afin d’étudier les réactions de transfert de plusieurs nucléons (MNT1_{) à la bar-} rière Coulombienne. La méthode générale d’identification des produits de réaction est détaillée dans ce chapitre.

2.1

Les réactions de transfert de plusieurs nucléons

L’objectif des deux expériences présentées par la suite est de peupler des noyaux riches en neutrons et d’en faire la spectroscopie

γ

prompte. Produire des noyaux riches en neutrons est communément réalisé par des réactions de fragmentation à partir d’un faisceau intense et de haute énergie de masse plus lourde que les noyaux d’intérêts. Dans ce mode de production, la spectroscopie prompte est malheureusement impossible. Une autre voie utilisée depuis des décennies est l’utilisation de la fission de noyaux trans-uraniens. Malheureusement, les sections efficaces de production d’isotopes autour de

A= 70

proches de

Z= 28

sont très faibles. Avec le développement des accélérateurs d’ions lourds et

de méthodes d’identification performantes, une alternative possible est offerte par les réactions dites de MNT. Ces réactions ont des sections efficaces élevées, de l’ordre du mbarn, à des énergies relativement basses (

_∼

5-6 MeV/A). Au voisinage de la barrière Coulombienne, elles sont très efficaces pour produire des noyaux riches en neutrons. En effet, ce type de réaction prend place au-dessus de la barrière Coulombienne, où le recouvrement entre la cible et le projectile est suffisant pour qu’il y ait un échange important d’énergie et de nucléons entre les deux noyaux. En choisissant une cible et un projectile riches en neutrons, on peut produire des noyaux quasi-cible ou quasi-projectile enrichis en neutrons.

Dans le passé, ce type de réaction était réalisée à l’aide d’une cible épaisse et l’identification des pro- duits issus de la réaction se faisait grâce à la mesure de triples coïncidences

γ

. Le problème de ce type d’identification est qu’il est nécessaire de connaître au moins une transition

γ

dans chaque noyau. Il n’est pas possible de faire la spectroscopie

γ

de noyau si au moins une des transitions

γ

n’est pas connue. Ré- cemment, avec le développement des spectromètres de grande acceptance tels que PRISMA (Legnaro) et VAMOS (GANIL), on a pu avoir accès aux données spectroscopiques de noyaux jusqu’à présent incon- nus. En effet, contrairement aux séparateurs LISE3 ou FRS, ces spectromètres peuvent être couplés à des multi-détecteurs de rayonnements

γ

tel que EXOGAM au point cible, permettant de réaliser la spec- troscopie

γ

prompte. Les expériences présentées ici ont toutes été réalisées en cinématique inverse. Cela consiste à envoyer un noyau lourd sur un noyau plus léger, en l’occurrence ici un faisceau d’238_U

sur une cible de70_{Zn (Cf chapitre3) ou de}64_{Ni (Cf chapitre4), de manière à ce que les produits issus}

de la réaction aient une vitesse, et donc une énergie, suffisante pour sortir de la cible, être focalisés vers l’avant et plus facilement identifiés dans le spectromètre de recul, VAMOS dans notre cas.

2.2

Le spectromètre VAMOS

2.2.1

Détection des noyaux diffusés : méthode générale

Lors d’une réaction de MNT, un grand nombre de voies de réaction sont ouvertes : du stripping d’un nucléon (mbarn) jusqu’au transfert massif de nucléons (

µ

barn). Pour réaliser la spectroscopie de toutes ces voies de réaction, il est nécessaire d’identifier de manière unique les produits de réaction en déterminant leur masse (

A

) et leur numéro atomique (

Z

). Pour cela dans les deux expériences présentées

ici, nous avons utilisé le spectromètre VAMOS (Variable Mode Spectrometer) [67,68] situé au GANIL.

2.2.1.1 Description générale

Le spectromètre VAMOS est constitué de deux quadrupôles (Q1,Q2), d’un filtre de Wien et d’un dipôle (voir figure2.1). Grâce à leur grande ouverture, les quadrupôles transmettent avec le maximum d’acceptance les produits de réaction qui sont ensuite analysés par le dipôle. Le premier quadrupôle focalise dans le plan vertical (

y

) et défocalise dans le plan horizontal (

x

). Le second focalise dans le plan dispersif, c’est à dire horizontalement et défocalise dans un plan vertical. Le dipôle permet de disperser les noyaux en rigidité magnétique (B

ρ

) et ainsi de les identifier en masse.

2.2.1.2 Modes du spectromètre

2.2. Le spectromètre VAMOS

12

13

456789AB9A

C59D

EF79AB9AB7975D

123456

FIG. 2.1: Photographie du spectromètre VAMOS, de ces différents éléments magnétiques et du caisson

contenant le système de détection.

– mode acceptant ou solénoïde : seuls les quadrupôles Q1 et Q2 sont actifs. Le spectromètre

focalise les produits issus de la réaction dans le système de détection. Le pouvoir dispersif du dipôle est alors nul : l’analyse en B

ρ

est impossible ce qui limite la résolution en masse qui est obtenue à partir de l’énergie cinétique totale. Par contre, tous les états de charges sont transmis. Cela nous permet, par conséquent, d’augmenter la transmission du spectromètre. En effet, lorsque l’expérience a été réalisée, la limite en acceptance du mode dispersif était liée au dipôle et à son système de détection [67]. Ce mode a été utilisé dans l’expérience décrite au chapitre 3. Nous verrons que cette optimisation du système de détection permet de mesurer des masses inférieures à 80 sans le dipôle.

– mode dispersif : dans ce cas le dipôle est ajouté aux deux quadrupôles et l’analyse en rigidité ma-

gnétique (

Bρ

) est possible. Les ions sont alors dispersés dans le plan horizontal, leur rigidité ma- gnétique est proportionnelle à la masse qui est déduite de cette dispersion (

_{∆A/A ∼ 1/200}

[70]). Nous avons utilisé cette configuration dans l’expérience présentée au chapitre4.

2.2.2

Système de détection au plan focal

Les ions transmis par le spectromètre sont identifiés événement par événement en masse (

A

) et en numéro atomique (

Z

), grâce à un système de détection dédié qui sera différent selon le mode de

fonctionnement. Le système de détection au plan focal doit permettre deux types de mesure :

– déterminer la trajectoire des ions dans le spectromètre et mesurer leur position (xf, yf, zf) et leurs

angles (

θ

f,

φ

f) dans le plan focal image. Ces informations permettent de déterminer selon les

algorithmes décrits dans Savajols et al. [69], le B

ρ

, le

Path

,

θ

i,

φ

ipour chaque ion qui sont respec-

tivement la rigidité magnétique, le chemin parcouru dans le spectromètre et les angles d’émission au point cible. Deux détecteurs placés respectivement à l’entrée et à la sortie du spectromètre mesurent le temps de vol. Toutes ces informations permettent de déterminer la masse et l’état de

charge du produit de recul ;

– l’identification en

Z

des particules.

2.2.2.1 Mesure de la trajectoire des ions

La trajectoire des ions est déterminée par leur point de passage dans deux détecteurs dédiés à cette mesure. Placés après le dipôle, les détecteurs utilisés sont soit des chambres à dérive (DC) [71], soit des détecteurs à électrons secondaires (SeD) [72].

Les chambres à dérive sont employées pour les ions les plus légers déposant peu d’énergie, tandis que les SeD seront employés pour des ions lourds déposant beaucoup d’énergie. Les SeD ont le principal avantage d’interposer peu de matière sur la trajectoire des ions ce qui est important lorsque, pour le mode solénoïde, la masse est déterminée à partir de l’énergie cinétique totale. En effet, plus l’incertitude sur l’énergie mesurée est grande plus la mesure de la masse sera imprécise. Il faut que les pertes d’énergie non mesurées soient les plus petites possibles. C’est pourquoi les chambres à dérive ne sont pas utilisées dans ce mode car après avoir traversé plusieurs feuilles de mylar, les ions sont ralentis par une épaisseur de gaz dans laquelle la perte d’énergie n’est pas mesurée.

Un couplage des deux est également possible car les SeD permettent la mesure du temps de vol des ions avec une très bonne résolution (FWHM=300 ps). Dans ce cas, un SeD est placé au centre des deux chambres à dérive et le plan focal image est alors situé virtuellement à la perpendiculaire du SeD. Le plan focal image de manière générale est situé entre les deux détecteurs permettant de mesurer la trajectoire des ions et est perpendiculaire à la trajectoire de référence. Dans le cas du mode solénoïde, où seul les SeD sont utilisés, le plan focal image est placé après les détecteurs de position, comme on peut le voir sur la figure2.2. Il est important de retenir que le plan focal image est situé à une distance

d

de la cible où les quadrupôles focalisent les ions.

A partir des positions ximesurés dans le plan horizontal (yidans le plan vertical) des deux détecteurs,

on peut déterminer les angles (

θ

f et

φ

f) de diffusion de la particule au plan focal grâce aux équations2.1

et2.2. Dans ces équations, zireprésente la position des deux détecteurs de position dans la direction de

l’axe du faisceau.

θ

f

≃

x

2

− x

1

z

2

− z

1 (2.1)

φ

f

≃

y

2

− y

1

z

2

− z

1 (2.2) Nous pouvons également déterminer la position de la particule au plan focal dans le plan horizontal grâce à l’équation :

x

f

= x

2

+ (x

2

− x

1

)

z

2

− z

f

z

2

− z

1

(2.3) et dans le plan vertical avec :

y

f

= y

2

+ (y

2

− y

1

)

z

2

− z

f

z

2

− z

1

(2.4) L’erreur sur la position dépend alors de la résolution en position des détecteurs comme indiqué dans l’équation2.5.

δ x

2 f

=

z

2

− z

f

z

2

− z

1

δ x

2 1

+ (1 +

z

2

− z

f

z

2

− z

1

)δ x

2 2 (2.5)

Pour un faisceau de14_{C à 14 MeV/A, la résolution en position attendue en}

_x

_{est de 450}

_µ

_{m et de 1.2 mm}

2.2. Le spectromètre VAMOS

123 124

561

5614 5613

7389A389B3 7C89AC89BC8 7489A489B4 DC89EC F9 C D89E F9 C D89E 7389A389B3 7489A489B4 3 4 5694 7C 8 9 AC 8 9 BC 8 DC 8 9 EC 5693 1

FIG. 2.2: Schéma représentatif des deux scénarios possibles et utilisables pour la reconstruction de

la trajectoire dans le spectromètre. Le premier scénario est celui relatif à l’expérience présentée au chapitre3et le second à celle du chapitre4.

les noyaux ayant un

Z> 10

à une énergie inférieure à 1 MeV/A. La mesure événement par événement des quantités xf, yf,

θ

f et

φ

f est la base de la reconstruction de la trajectoire dans le spectromètre.

Cette dernière fait intervenir une fonction analytique d’ordre 7 selon la méthode décrite dans Savajols et al. [69]. A partir de xf, yf,

θ

f et

φ

f sont reconstruits B

ρ

,

Path

,

θ

iet

φ

i.

2.2.2.2 Identification des ions

Pour l’identification des ions en masse (

A

) et en charge (

Z

), il est nécessaire de mesurer indépen-

damment quatre grandeurs qui sont :

– le temps de vol de la particule entre deux détecteurs qui, associé à la distance parcourue, donne accès à la vitesse ;

– la rigidité magnétique (

Bρ

) ;

– la perte d’énergie de la particule (

∆E

) mesurée grâce à une chambre à ionisation (ChIo) placée après les détecteurs de position ;

– l’énergie résiduelle de la particule (

E

res) mesurée dans les détecteurs silicium (Si) placés à l’arrière

de la chambre à ionisation et permettant ainsi de reconstruire l’énergie totale (

E

) de l’ion.

A partir de ces différentes grandeurs, l’identification des particules en

Z

,

Q

et

A

est obtenue en procédant

– le numéro atomique

Z

est reconstruit à partir de la perte d’énergie (

∆E

) mesurée dans la ChIo et de l’énergie totale (

E

) reconstruite à partir de l’énergie résiduelle mesurée dans les Si et de

∆E

en inversant la formule de Bethe-Block :

−∆E_∆x

∼ kAZ

2

2E

(2.6)

où la constante

k

regroupe les propriétés intrinsèques du milieu (densité, numéro atomique, po-

tentiel d’ionisation...).

– le rapport masse sur charge (

M/Q

) est obtenu grâce à la rigidité magnétique (B

ρ

) du dipôle et à la vitesse (v) reconstruite de la particule :

M

Q

=

Bρ

v

=

(Bρ)t

Path

(2.7)

– la masse est obtenue à partir du temps de vol et de l’énergie totale de la particule :

M=2∗ E

v

2

=

2_∗t

2

_{∗ E}

Path

2 (2.8)

La combinaison de

M/Q

et de

M

nous permet de déterminer l’état de charge

Q

dans le cas du

mode dispersif. On peut alors réintroduire l’état de charge

Q

dans le rapport

M/Q

et en déduire la masse M du noyau avec une bonne résolution de l’ordre de 0.5

%

[73]. Dans le cas du mode solénoïde, la masse est obtenue directement à partir de l’équation2.8. De très bonnes résolutions en temps et en énergie sont donc nécessaire pour obtenir une résolution en masse inférieure à 1

%

. 1₂ 1₃ 4₂ 4₃ 1₅ 4₅ 5 5 6 6 789A B CDE F   _ _99   

FIG. 2.3: Schéma récapitulatif du principe de reconstruction des différents paramètres dans le spectro-

mètre VAMOS.

Le schéma récapitulatif de la reconstruction de ces différentes observables est présenté sur la fi- gure2.3.

2.3

Le détecteur de rayonnements

γ

EXOGAM

Lors de la désexcitation des noyaux produits au point cible, des rayonnements

γ

sont émis. Ils sont mesurés dans le multidétecteur de rayonnement

γ

EXOGAM [74,75] en coïncidence avec le spectro-

2.3. Le détecteur de rayonnements

γ

EXOGAM

mètre VAMOS. Le multidétecteur

γ

EXOGAM est constitué au maximum de 16 détecteurs (Clovers) de germanium de très grande pureté. Seulement 12 détecteurs sont montés lorsque l’on couple EXOGAM au spectromètres VAMOS. Chacun est composé de 4 cristaux groupés au sein d’un même cryostat. Chaque cristal est lui-même électriquement segmenté en 4 (voir figure2.4).

FIG. 2.4: Photographie du détecteur EXOGAM (à gauche) et de la segmentation en 4 cristaux (à droite). Les détecteurs sont positionnés au plus proches de la cible placée au centre de la structure afin d’augmenter l’angle solide et donc l’efficacité de détection. Cette augmentation de l’angle solide induit en revanche une incertitude sur l’angle d’émission du rayonnement

γ

. La segmentation en 4 de chaque cristal permet de diminuer cette incertitude ce qui optimise la reconstruction de l’énergie après correc- tion de l’effet Doppler. Dans la gamme en énergie que nous allons mesurer, la diffusion Compton est le processus dominant dans l’interaction des rayonnements avec la matière. Chaque Clover est muni d’une enceinte anti-Compton constituée de BGO (Bismuth Germanate Oxyde) sur le côté et de CsI (Iodure de Césium) à l’arrière comme on peut le voir sur la figure2.5. Ainsi lorsqu’un signal sera mesuré dans un cristal en coïncidence avec les anti-Compton, cet événement sera rejeté lors de l’analyse. Les bou- cliers anti-Compton vont permettre, lors de l’analyse, d’augmenter le rapport pic/total2 _{en diminuant la} contribution du fond Compton dans les spectres finaux.

1233456789A B29C348ADEF8EC7 B29C348ADE6AA4A8 1A4D763EF8E8A56495 247EA24F B6CEC67C8A

FIG. 2.5: Schéma des différents boucliers anti-Compton autour du cryostat.

Les clovers de EXOGAM peuvent être organisés selon deux géométries différentes : A ou B. En configuration A (cf chapitre 4), la face avant des détecteurs est la plus proche possible de la cible à

11.4 cm. En configuration B (cf chapitre3), les détecteurs sont légèrement reculés à 14.7 cm de la cible de manière à pouvoir ajouter des boucliers anti-Compton supplémentaires. Le choix de la configuration va dépendre de ce que l’on veut obtenir. En configuration A, on augmente l’efficacité de détection mais on diminue le rapport pic/total. Par contre, en configuration B, l’efficacité de détection diminue mais le rapport pic/total augmente.

Chapitre 3

Spectroscopies prompte et retardée

autour du

68

_Ni

Sommaire

3.1 Dispositif expérimental . . . 34

3.1.1 Description générale . . . 34

3.1.2 Description détaillée des détecteurs . . . 35

3.1.2.1 La chambre à fils (MWPC) . . . 35

3.1.2.2 Les détecteurs à électrons secondaires . . . 36

3.1.2.3 Chambre à ionisation . . . 37

3.1.2.4 Les détecteurs silicium . . . 38

3.1.2.5 Schéma d’électronique . . . 39

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